СТРУЕОБРАЗОВАНИЕ ПРИ ОТРЫВЕ МЕТАЛЛИЧЕСКОИ ПЛЕНКИ ОТ ПОДЛОЖКИ В РЕЗУЛЬТАТЕ ВОЗДЕЙСТВИЯ ФЕМТОСЕКУНДНОГО ЛАЗЕРНОГО ИМПУЛЬСА
Н. А. Иногамова* В. В. Жаховскийь, В. А. Хохлов"
" Институт теоретической физики им. Л. Д. Ландау Российской академии наук 142432, Черноголовка, Московская обл., Россия
ьВсероссийский НИИ автоматики им.. И. Л. Духова, Росатом.
127055, Москва, Россия.
Поступила в редакцию 20 августа 2014 г.
Хорошо известно, что при абляции ультракоротким лазерным импульсом основной вклад в унос вещества определяется не испарением, а термомеханическим отрывом вещества. При одинаковых металлах и параметрах импульса характер процесса отрыва зависит от толщины пленки й[. Имеется важный масштаб, равный глубине прогрева металла йт на двухтемпературной стадии, на которой температура электронов выше температуры ионной подсистемы. Мы сравниваем случаи <1[ < йт (тонкая пленка) и <1[ йт (объемная мишень). Радиус Пь пятна нагрева оптическим лазером является вторым (после й[) важным геометрическим параметром. Морфология вспучивания пленки в случае <1[ < йт на подложке (блисте-ринг) меняется при изменении радиуса Ль в диапазоне от дифракционного предела Ль ~ А до больших значений Ль А, где Л ~ 1 мкм — длина волны оптического лазера. В условиях й/ < йт. Ль ~ Л и РаЬи > Рт на пленке золота, нанесенной на стеклянную подложку, появляется куполообразное вспучивание с миниатюрной замороженной наноструйкой, имеющей вид заострения, на округлой вершине купола (РаЪь и Ет — поглощенная энергия и порог плавления пленки в расчете на единицу поверхности пленки). Предложен новый физический механизм, который приводит к образованию наноструйки.
DOI: 10.7868/S0044451015010034 1. введение
Многие важные современные технологии основаны на применении ультракоротких лазерных импульсов (УКЛИ) длительностью tl ~ 0.01 1 пс. Сюда относятся формирование решеток из полых бугорков на поверхности пленки; структурирование пленок для биоприложеиий и микроэлектроники; усиление статического электрического поля на вершинах миниатюрных струй, которые венчают полые бугорки; перепое микроскопических кусочков пленки с подложки на ресивер (лазерное печатание) и др. Подробные перечни соответствующих ссылок приведены в недавних статьях [1, 2], посвященных изучению блистеринга и наноструй. Начиная с работ [3, 4], известно, что в случае УК ЛИ важную роль играют механические эффекты и вызванные
* E-mail: nailinogamov'fflgooglemail.com
ими гидродинамические движения. Для того чтобы термомеханические эффекты были существенны, должно выполняться условие сверхзвукового нагрева. При этом условии длительность тт создания нагретого слоя толщиной йт короче звукового времени ts = йт/(:я, за которое гидродинамическое возмущение со скоростью звука сЙ пробегает нагретый слой. Соответственно фазовая скорость йт/тт формирования слоя нагрева больше скорости звука.
При воздействии оптического УК I!I па толстую мишень из металла масштабы тт и йт определяются двумя главными факторами. Это, во-первых, продолжительность по времени двухтемпературной (2Т) релаксации tcq (тт = tcq), во время которой сравниваются температуры электронов Те и иоиов Г;. И, во-вторых, коэффициент электронной теплопроводности к-2т в 2Т-состоянии (см., например, работу [5] и приведенные там ссылки); обычно tcq «2 7 пс, йт « 50 140 нм, tg « 10 30 пс. Оценки, основанные на уравнениях теплового баланса для
электронов и ионов [6], ('¡ОТ,/01 = а(Тс — Г,), имеют вид
V '/2 (Е,) ■тах
^ С {Тг)/г ~ а ГТ )
<1г « \/ \->1 I,,,- \->г —
к-2т
Сг
(1)
(2)
где С; и С с = 7'ГС иоиная и электронная теплоемкости, Б, и Ес виутрениие энергии ионной и электронной подсистем, 7 ~ 100 Дж-м_3-К_2, (21)/;,,. температура ионов и электронов после завершения 2Т-стадии, (Тс)таг максимальная температура электронов на 2Т-стадии, а ~ 101' Вт-К-1-м~3 коэффициент электрон-ионного обмена энергией в конденсированной среде [7 9]1). Максиму м ионнои энергии (Ег)таз, достигается в конце 2Т-стадии.
Если приближенно положить, что (Ег)тах ~ ~ (Ес)таг, и подставить эту оценку в соотношения (1), (2), то получим
*
Ы 2)2/5 р2/5 0[ , 7'100 р2/5 <■? ~ 1/5 ^ ~ 8 И 4/5 1/5 ^00 -
«4/5 Л:2Т "17 \ И»
1/5 2/5
^ - 90 Н^^5,
«17
где 71 оо = 7/100 Дж-м_3-К_2; «17 = = а/1017 Вт-м_3-К_2; \ю = \2т/Ю см2/с; Г100 = = Еаьа/1Ш мДж/см2. Принято, что \ > Г ~ 10 см2/с, поскольку оценка из молекулярпо-кипетической теории дает \ ~ (1/3)/г^ = 20 см2/с при свободном пробеге электрона / = 3 нм и скорости Ферми г'р = 2000 км/с.
Значения теплопроводности к-2Т могут в десятки раз превышать значения к±т в однотемператур-ных (IX) состояниях [7, 9, 11]. В силу этого обстоятельства и с учетом того, что тт = ть, глубина йт (2) существенно превышает толщину 6 скин-слоя. Запишем закон сохранения энергии с учетом изменения толщины прогретого слоя за время 2Т-релаксации: (/•.",),„„.,.»// « (Ес),паг6 « ЕаЬй. Подставляя эти уравнения в соотношения (1), (2) и принимая 6 = 15 нм, получим
*с<7 [-
ПС
а
1/3
7юо Р1/з
2/3 1/3 ГЮ0 '
Л'ю
1/6 1/3
(1т [пм] й
а
1/3
В работе [10] вычислен коэффициент а для диэлектрика. В работах [7 9] иодсчитываются значения а только для металлов.
Данные формулы дают представление, во-первых, о характерных масштабах горячего слоя и, во-вторых, о степени влияния неопределенности в коэффициентах 7, а и к на темп электрон-ионной релаксации и на толщину слоя прогрева <1т• Полагая йсга1. ~ <1т, можно получить оценку глубины кратера <1сга1 выше порога абляции.
Возможны ситуации с оптическим лазером и металлом, когда 1СС) < ть < tg. Тогда 2Т-состояния не возникают, а время тт равно длительности импульса ть • При этом глубина прогрева йт ~ \/\ I / ть немного меньше, чем глубина (2); ~ 1 см2/с.
т1ем замечателен случай сверхзвукового нагрева (1т/тт > с я'- Почему при быстром нагреве гидродинамические явления особенно существенны? Дело в том, что при сверхзвуковом нагреве вещество не успевает расширяться в соответствии с растущей внутренней энергией, которая увеличивается за счет поглощения энергии внешнего источника. Это означает, что имеет место изохорический нагрев: р = р°, где р° плотность вещества при нормальных условиях [4,12 18]. В нагреваемом слое давление растет пропорционально поглощенной энергии. При фиксированной плотности р = р° давление будет порядка приращения внутренней энергии ¿11? в расчете на единицу объема, поскольку параметр Грю-найзена это число порядка единицы. Увеличение давления р (по сравнению с начальным значением р = 0) приводит вещество в движение на звуковом масштабе времени ¿я. Скорости движения и порядка р/г ~ АЕ/г, где г = рся акустический импеданс среды. Типичные для рассматриваемых условий приращения энергии порядка 1 эВ/атом, давления порядка 10 ГПа, а скорости и « 0.4 км/с. Наоборот, медленный нагрев (тт ts) слабо повышает давление, поэтому в этом случае скорости движения малы, и -С АЕ/г.
Изохорический нагрев и термомеханические эффекты возникают не только в случае воздействия оптического УК. III на металлы. Для оптического фотона и металла, толщина скин-слоя 6 ~ 10 30 нм является малой. Поэтому 2Т-тсплопроводность к-2т и коэффициент электрон-ионного теплообмена а [5, 7, 9], а не 6, определяют масштабы йт и тт, см. (2). В слабопоглощающих средах (например, в полупроводниках с шириной запрещенной зоны больше энергии фотона или же в полимерах [19]) толщина йт равна глубине поглощения излучения йац. При йаи порядка нескольких микрон водораздел между сверхзвуковым и дозвуковым режимами нагрева проходит при длительностях импульса на-
грова ть порядка наносекунды2). При этом эффекты теплопроводности обычно малосущественны на гидродинамической стадии. Одномерное приближение нельзя использовать, если радиус лазерного пучка порядка или меньше глубины поглощения dau\ см. пример с полимером [19]. При прочих равных условиях величина порога абляции по поглощенному флюенсу в Дж/'см2 возрастает примерно пропорционально глубине datt, поскольку для преодоления прочности вещества нужно создать необходимую плотность энергии АЕ на единицу объема. При термофлуктуационном механизме нуклеации пороговое значение АЕ медленно (логарифмически) снижается с ростом глубины dan из-за роста объема, в котором происходит иуклеация. Рост объема увеличивает предэкспоиеициальиый множитель в формуле для частоты нуклеации. Это замечание относится к вопросу о зависимости порогового флюенса от dau. ■ Темп деформации V/V ~ (u/cs)/ts — ti/d/itt также снижается с ростом величины daii-
В случае лазеров, работающих в областях жесткого ультрафиолета или мягкого рентгена, частота излучения превышает плазменную частоту. Поэтому скин-слой отсутствует, отражение мало, поглощение фотонов происходит в основном при межзонных переходах. Важно, что по отношению к механизму поглощения для жестких фотонов пропадает резкое различие между металлами (нет щели в электронном энергетическом спектре в зоне проводимости) н полупроводниками и диэлектриками (щель имеется). В случае жестких фотонов оптический пробой отсутствует. Во время оптического пробоя длина daii резко уменьшается по мере развития пробоя. При облучении жестким излучением глубина поглощения dau может только возрастать при увеличении потока фотонов (для этого требуются экстремальные интенсивности [20, 21]). Этот рост вызван уменьшением числа электронов на определенной внутренней электронной оболочке из-за ионизации [20, 21] (полые ионы). На этой оболочке происходит преимущественное поглощение жестких фотонов заданной энергии.
Принципиальная разница между случаями металла и неметалла характерна для оптических фотонов (оптический пробой полупроводников и диэлектриков). В отличие от случая оптического лазера и металлов, когда глубина поглощения определяется скин-слоем, в случае жесткого излучения глуби-
Здесь речь идет об иитеисишюстях ниже порога оптического пробоя. При пробое концентрация свободных электронов резко меняется. Соответственно сильно уменьшается глубина поглощения с1ац .
на поглощения daii (а значит и dr) резко меняется от величии порядка 10 им до величии порядка 1 мкм [22, 23] в зависимости
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.